Книги по разным темам
Pages: | 1 | 2 | Кривая дифракционного отражения для образца C приведена на рис. 3. На ней наблюдается большое число осцилляций, что подтверждает наличие выраженной многослойной гетероструктуры вблизи поверхности. При необходимости, используя метод минимизации функционала 2 [10], можно получить обширную информацию о параметрах слоев в образце.
4. Фотолюминесценция Измерения ФЛ проводились при температуре жидкого азота с возбуждением от Ar+-лазера на длине волны 488 нм. Возбуждающее излучение формировалось в пятно диаметром 50 мкм. Максимальная плотность возбуждения составляла 200 Вт/см2. Спектры регистрировались при помощи монохроматора МДР-23 и охлаждаемого фотоумножителя ФЭУ-62 в режиме счета фотонов.
В спектрах ФЛ IPL(E) образцов A, B и C, предстаРис. 3. Кривая дифракционного отражения для образца C.
вленных на рис. 4, a, b, наблюдаются интенсивные и I Ч интенсивность.
вместе с тем относительно широкие полосы, соответствующие рекомбинации экситонов e1-hh1 в квантовых ямах. Энергии максимумов полос Ee1-hh1 и их ширина На рис. 2, a, b представлены профили распределения на полувысоте представлены в табл. 2 (колонка ФЛ).
деформации a/a и аморфизации fi по глубине для Уширение полос ФЛ может являться следствием как образцов A и B соответственно. несовершенства границ раздела квантовая яма Цбарьер, Структура квантовых ям такова, что верхние границы приводящего к флуктуациям ширины квантовой ямы, так между ними и слоем GaAs являются достаточно резкими, и неоднородностью состава по глубине квантовых ям.
в то время как нижние размыты на 3нм в глубь Присутствие таких нарушений подтверждается результаобразца. Содержание атомов In (или изменение меж- тами рентгенодифракционных исследований, на основаплоскостного расстояния) в размытых областях в 1.5 нии которых в большей степени размытой (и обедненной и 2 раза (соответственно для образцов A и B) меньше, индием) является нижняя гетерограница.
чем в неразмытых областях квантовых ям. Полученные Следует отметить высокую интенсивность излучательпараметры InxGa1-xAs-cлоев (толщины и содержание ной рекомбинации IPL от слоев InGaAs, превышающую индия) для образцов A и B приведены в табл. 1 (колонка на 2 порядка сигнал от барьерных слоев даже для пика КДО). Видно, что квантовая яма образца A эффективно ФЛ наименьшей амплитуды (образец C Чквантовая яма состоит из трех субслоев, а аналогичный слой образца шириной 3 нм).
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Исследование квантовых ям InxGa1-xAs/GaAs методами низкотемпературной... Таблица 2. Параметры квантовых ям по данным фотолюминесценции ФЛ Расчет 1 Расчет Образцы Ee1-hh1 Ширина d, x d1, x1 d2, x2 d3, x3 di, эВ пика, мэВ нм нм нм нм нм A 1.4391 9 14.6 0.064 3.3 0.033 10.0 0.07 1.3 0.04 14.B 1.3306 21 13.4 0.175 3.4 0.01 10.0 0.17 13.C 1.3272 12 11.0 0.17 1.6 0.11 10.0 0.175 11.1.4459 13 3.0 0.14 1.6 0.11 1.4 0.175 3.1.2999 25 6.0 0.24 1.0 0.17 5.0 0.25 6.5. Расчет энергии переходов квантовых ям образцов A и B в первом приближении в качестве параметров использовались значения, фотолюминесцентного перехода определенные по КДО (суммарная ширина слоя InGaAs Ee1-hh1 и определение параметров и содержание индия, вычисленное как средневзвешенное квантовых ям значение всех составляющих квантовую яму областей).
Для образца C расчет Ee1-hh1 проводился с параметрами Поскольку выращенные образцы содержали преимуквантовых ям, взятыми из табл. 1 (колонка МЛЭ).
щественно широкие квантовые ямы, основные уровни Энергия связи экситона e1-hh1 выращенных кванторазмерного квантования в которых находятся вблизи кравых ям варьируется в пределах 6Ц9 мэВ, где максимальев соответствующих разрешенных зон, высоты потенциная величина соответствует слою InxGa1-xAs толщиной альных барьеров, а значит, и выбор конкретного значения 3нм [16,17]. Для большинства квантовых ям это знаEc/Eg не существенны для расчета энергетического чение составляет 7 1 мэВ. Поэтому среднее значение положения пика ФЛ. Для определенности было выбрано энергии связи экситона, равное 7 мэВ, для расчета всех среднее значение параметра Ec/Eg из упоминаемых в пиков ФЛ является хорошим приближением.
итературе, равное 0.7. Энергия рекомбинации экситона в квантовой яме определялась суммированием ширины запрещенной зоны InxGa1-xAs при температуре 77 K и пложений уровней размерного квантования, соответствующих e1 и hh1 и отсчитанных от краев соответствующих зон, за вычетом энергии связи экситона. Зависимость ширины запрещенной зоны Eg(InxGa1-xAs) от содержания индия в основном описывается полиномом 2-го порядка [12Ц14]. Коэффициенты полинома для членов 1-го и 2-го порядка брались из [15], а за начало отсчета было выбрано значение ширины запрещенной зоны для GaAs при 77 K, равное 1.508 эВ:
Eg[эВ] =1.508 - 1.214x + 0.264x2. (2) Положение первых уровней размерного квантования для электронов и тяжелых дырок находились численно с помощью уравнения Шредингера, которое решалось в одноэлектронном приближении в рамках метода огибающей волновой функции. Эффективные массы носителей заряда (электронов и тяжелых дырок) считались одинаковыми для всех слоев структуры и равными соответствующим значениям в квантовой яме, рассчитанным из соотношений m = 0.0665 - 0.0642x, e m = 0.62 - 0.22x. (3) hh Для решения использовался метод матрицы переноса.
Рис. 4. Спектры фотолюминесценции исследуемых образцов:
Форма квантовой ямы считалась прямоугольной с рез- a Ч структуры A и B c одиночными квантовыми ямами;
кими границами. При расчете энергии люминесцентных b Ч структура C c тремя квантовыми ямами. T = 77 K.
6 Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 724 С.В. Евстигнеев, Р.М. Имамов, А.А. Ломов, Ю.Г. Садофьев, Ю.В. Хабаров, М.А. Чуев, Д.С. Шипицин процессе прерывания роста на верхней границе, либо диффундирует в прилегающий слой GaAs. Последний механизм распределения атомов In был зарегистрирован при расчете КДО образца A (табл. 1). В этом случае обедненный слой формируется диффузией атомов In в близлежащую область GaAs-барьера толщиной 3 монослоя, предназначенную для предотвращения испарения индия при прерывании роста. Десорбция избытка индия имеет место для образца B, не покрытого защитной пленкой GaAs при прерывании роста на верхней гетерогранице.
С учетом сказанного выше были рассчитаны энергетические положения пиков ФЛ квантовых ям, состоящих из нескольких областей с различным содержанием индия.
В случае образцов A и B параметры квантовых ям брались из табл. 1 (колонка КДО). При расчете энергий Рис. 5. Экспериментальные энергии рекомбинации экситонов люминесцентных переходов квантовых ям образца C e1-hh1 в квантовых ямах исследуемых образцов (1Ц3) и соответствующие расчетные значения для модели прямоугольных предполагалось, что слои InGaAs состоят из двух облаям (1 -3 ). стей: области, обедненной индием из-за поверхностной сегрегации, и ядра ямы, состав которого близок к ожидаемому из режимов эпитаксии. Предполагалось также, что молярные доли индия в указанных слоях различаются На рис. 5 символами (1Ц3) показаны экспериментальв 1.5 раза. Совпадение рассчитанных энергий переходов ные результаты, а (1 -3 ) Ч рассчитанные значения e1-hh1 с экспериментальными значениями для выращенEe1-hh1 для образцов A, B и C. Погрешности расчета ных квантовых ям с учетом усредненной энергии связи параметров квантовых ям для образцов A и B соответэкситона, равной 7 мэВ, наблюдалось при параметрах, ствуют указанным в табл. 2 погрешностям определения указанных в табл. 2.
средневзвешенных параметров ям из КДО. Из рисунка Необходимо отметить хорошее совпадение результавидно, что удовлетворительное совпадение результатов тов моделирования параметров выращенных квантовых расчета с энергетическим положением пиков ФЛ имеет ям образцов A и B с данными, полученными из рентместо для образца A и образцов C с широкой квантовой генодифракционных исследований. Из представленных ямой. Расхождение данных для образца B и образца C данных следует необходимость учета неоднородного прос узкой ямой (3нм) весьма значительное. Возможной филя состава квантовых ям. Это особенно актуально для причиной этого является неоднородность распределения узких (менее 6 нм) квантовых ям и повышенных темпеиндия в квантовых ямах. Следует отметить, что эксператур эпитаксии, так как при этом толщина обедненной риментально наблюдаемые энергии переходов e1-hhиндием области сопоставима с толщиной ядра квантовой дают заниженные значения молярной доли индия по ямы.
сравнению с ожидаемыми. На рис. 5 указаны величины молярной доли индия в квантовых ямах прямоугольной формы, при которых результаты расчета и экспе- Заключение риментальные данные совпадают. Определенные таким образом из зависимостей Ee1-hh1 = f (d, x) параметры Проведенные в данной работе комплексные рентгеквантовых ям приведены в табл. 2 (расчет 1). нодифракционные и фотолюминесцентные исследования Для нахождения причин различия теоретических и гетероструктур InxGa1-xAs/GaAs позволили установить экспериментальных результатов был проведен расчет связь энергетического положения линий фотолюминесэнергии люминесцентного перехода в квантовых ямах ценции квантовых ям с неоднородностью их состава.
ступенчатой формы. Как уже упоминалось (табл. 1), Использование эмпирической формулы для определения анализ КДО показал, что нижняя приграничная область ширины запрещенной зоны InxGa1-xAs в присутствии квантовых ям образцов A и B толщиной 3 нм имеет напряжений с привлечением модели квантовой ямы пряменьшее содержание атомов индия, чем остальной объем моугольной формы дает удовлетворительное согласие слоя (рис. 2, a). Образование такой области обеднения с экспериментом для относительно широких (более обусловлено поверхностной сегрегацией атомов индия 6нм) квантовых ям с низкой (менее 0.17) молярной в процессе роста квантовой ямы. Используемые нами долей индия. Корректировка модели за счет испольповышенные температуры роста, необходимые для по- зования ступенчатого профиля состава квантовых ям, лучения высокой проводимости In-содержащих каналов, обнаруженного при рентгенодифракционных исследоваспособствуют реализации данного эффекта. Образую- ниях, уменьшает расхождение между рассчитанными и щийся вследствие этого избыток индия в приповерх- экспериментальными результатами как для широких, так ностной области квантовой ямы либо десорбируется в и для узких квантовых ям. При использованных режимах Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Исследование квантовых ям InxGa1-xAs/GaAs методами низкотемпературной... эпитаксии неоднородность состава квантовых ям по тол- Investigation of InxGa1-xAs/GaAs quantum щине вблизи нижней границы обусловлена эффектами wells by means of the low temperature поверхностной сегрегации, а вблизи верхней границы Ч photoluminescence and X-ray диффузией индия в прилегающий слой GaAs. Дальdiffractometry нейшее уточнение модели расчета спектров ФЛ узких квантовых ям требует точного знания отношения скачка S.V. Evstigneev, R.M. Imamov+, A.A. Lomov+, потенциала в зоне проводимости к ширине запрещенной Yu.G. Sadofyev, Yu.V. Khabarov, M.A. Chuev=, зоны InxGa1-xAs (Ec/Eg). D.S. Shipitsin Работа выполнена при поддержке Российского фонда P.N. Lebedev Physical Institute, фундаментальных исследований (проект № 98-02-1758) Russian Academy of Sciences, и МНТ - России ФФизика твердотельных наноструктурФ 117924 Moskow, Russia + (проекты № 97-2019 и № 98-3009). Institute of Crystallography, Russian Academy of Sciences, 117333 Moskow, Russia Список литературы Institute of Radioengineering and Electronics, Russian Academy of Sciences, [1] M.H. Herman, D. Bimberg, J. Christen. J. Appl. Phys., 70, R103907 Moskow, Russia (1991).
= Institute of Physics and Technology, [2] H. Jurgen, T.P.E. Broekaert, C.C. Fonstad. J. Appl. Phys., 71, Russian Academy of Sciences, 2475 (1992).
117218 Moskow, Russia [3] N.N. Ledentsov, V.A. Shchukin, M. Grundmann, N. Kirstaedter, J. Bohrer, O.G. Schmidt, D. Bimberg, S.V. Zaitsev, V.M. Ustinov, A.E. Zhukov, P.S. KopТev, Zh.I. Alferov,
Abstract
Structures with InGaAs/GaAs quantum wells (QWs) O.A. Kosogov, S.S. Ruvimov, P. Werner, U. Gosele, J. Heywere grown by MBE and investigated by means of the X-ray denreich. Phys. Rev. B, 54, 8743 (1996).
diffractometry and low temperature photoluminescence. Inhomo[4] F. Diette, D. Langrez, J.L. Codron, P. Delos, D. Theron, geneity of QWs composition throughout the thickness was found.
G. Salmer. Electron. Lett., 32, 848 (1996).
Calculation of energy positions of luminescence lines for step-like [5] Y. Shiraishi, N. Furuhata, A. Okamoto. J. Appl. Phys., 76, QWs are in good agreement with the experiment.
(1994).
[6] С.В. Евстигнеев, Ю.В. Копаев, Ю.Г. Садофьев, Д.С. Шипицин, С.С. Шмелев. Микроэлектроника, 27, 317 (1998).
[7] S. Kuroda, N. Harada, T. Katakami, T. Mimura, M. Abe. IEEE Trans. Electron. Dev., ED-36, 2196 (1989).
[8] M. Wojtowicz, D. Pascua, A.-C. Han, T.R. Block, D.C. Streit.
J. Cryst. Growth, 175Ц176, 930 (1997).
[9] T.G. Andersson, Z.G. Chen, V.D. Kulakovskii, A. Uddin, J.T. Vallin. Phys. Rev. B, 37 (8), 4032 (1988).
[10] А.М. Афанасьев, М.А. Чуев, Р.М. Имамов, А.А. Ломов, В.Г. Мокеров, Ю.В. Федоров, А.В. Тук. Кристаллография, 42 (3), 514 (1997).
[11] А.М. Афанасьев, М.А. Чуев, Р.М. Имамов, А.А. Ломов.
Кристаллография, 45 (3) (2000).
[12] E. Kuphal, A. Pocker, A. Eisenbach. J. Appl. Phys., 73, (1993).
[13] K.H. Goetz, D. Bimberg, H. Jurgensen, J. Solders, A.V. Solomonov, G.F. Glinski, M. Razeghi. J. Appl. Phys., 54, 4543 (1983).
[14] T.Y. Wang, G.B. Stringfellow. J. Appl. Phys., 67 (1), (1990).
[15] I.V. Bradley, W.P. Gillin, K.P. Homewood, R.P. Webb. J. Appl.
Phys., 73, 1686 (1993).
[16] M.J.L.S. Haines, N. Ahmed, S.J.A. Adams, K. Mitchell, I.R. Agool, C.R. Pidgeon, B.C. Cavenett, E.P. OТReilly, A. Ghiti, M.T. Emeny. Phys. Rev. B, 43, 11 944 (1991).
[17] K.J. Moore, G. Duggan, K. Woodbridge, C. Roberts. Phys.
Rev. B, 41, 1090 (1990).
Pages: | 1 | 2 | Книги по разным темам